[PDF] Premier et Second Principes On pose par définition

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P.-Y. Lagr´ee, Premier et Second Principes

Premier et Second Principes

Nous introduisons dans ce chapitre l"´energie interne et sa variation en fonction de la chaleur et

des travaux re¸cus. Nous d´efinissons ensuite l"entropie.

Ces d´eveloppements sont de pr´e-requis pour la suite du cours de mani`ere `a bien comprendre ce

qu"est l"´energie, la capacit´e calorifique... pour un gaz.

1 rappel sur les gaz

Cette premi`ere section est l`a pour d´efinir la temp´erature pour un gaz, son ´energie et la

variation de l"´energie par rapport `a la temp´erature : la capacit´e calorifique.

1.1 Pression dans les fluides

1.1.1 Pression et travail

Nous commen¸cons par un rappel rapide sur les gaz. La premi`ere quantit´e que nous allons calculer est la pression. Cette quantit´e est fondamentale pour un gaz. Si on se donne un piston

plong´e dans le "vide", il faut exercer une certaine force pour l"empˆecher de bouger. La force par

unit´e de surface est la pression : P=F/S Unit´es :Pest en Pascal (ML-1T-2),Fen Newton (MLT-2), etSenm2(L2), la pression atmosph´erique normale est de 1,013 105Pa= 1013hPa. On d´eplace le piston en exer¸cant une

forceFsur une distance-dx, on comprime ainsi le gaz, le travail effectu´e par l"op´erateur est :

dW=F(-dx) `a cette forceFon associe la pressionF=PeS, o`uPeest la pression ext´erieure. Le travail est donc dW=-PeSdx=-PedV. Il y a un signe moins car lorsque l"on comprime, le volume diminue, on fournit du travail au gaz.

C"est l"op´erateur qui exerce cette force, pour le gaz `a l"int´erieur il s"agit du travail des forces

ext´erieures.

Attention, si on fait cette manoeuvre lentement, la pression dans l"enceinte s"´equilibre toujours

avecPeet donc dW=-PdV. Le fait queP=Petraduit que la transformation estr´eversible, le syst`eme passe d"un ´etat `a l"autre par une succession d"´etats d"´equilibre.-1.1-

Premier PrincipeP

Th´eorieCin´etique

parunit´edesurfaceestlapression: P=F/S

Unit´es:PestenPascal(ML

-1 T -2 ),FenNewton(MLT -2 ),etSenm 2 (L 2 5

Pa=1013hPa.On

ainsilegaz,letravaileffectu´eest: dW=F(-dx) `acetteforceFonassocielapressionF=P e

S,o`uP

e estlapression ext´erieure.Letravailestdonc dW=-P e

Sdx=-P

e dV.

´equilibreavecP

e etdonc dW=-PdV.

LefaitqueP=P

e

1.2.2Pointdevuemicroscopique

paroi`alavitessev x x elle x estdonc2mv x vontheurterlemurenuntempsΔt=λ/v x .Ilyadonc(

λdSN

2V )particules donc

λdSN

2V )2mv x v x

ΔtdSN

V )mv x mv 2 x dSN V Δt surfacedonc: p= Nmv 2 x V -1.2-Fig.1 - lancer un piston en [cliquant sur l"image (Flash!)]

1.1.2 Point de vue microscopique, Energie

D"un point de vue microscopique, les atomes (de massem) sont emprisonn´es dans une en-

ceinte (Natomes,N >>1, ils ont une vitesse moyenne (not´eev) et une ´energie cin´etique totale

not´ee : E=N12 mv2,

il s"agit de l"´energie cin´etique moyenne de toutes les particules pr´esentes dans la boˆıte de volume

V. L"ordre de grandeur deNestNA= 6 1023le nombre d"Avogadro, l"ordre de grandeur de la masse d"un atome d"Azote est de 28g par mole, soit 0.028/6 1023= 4.710-26kg. Ces atomes frappent les parois de l"enceinte. C"est ces chocs qui provoquent la pression. Par

des bilans de quantit´e de mouvement contre la paroi, on ´etablit que la pression en fonction de

la vitesse moyenne s"´ecrit : p=13 nmv2 avecn=N/Vle nombre de particules par unit´e de volume. Donc la relation entre la pression le volume et l"´energie cin´etique est : pV=23 E.

On introduit la densit´eρ=Nm/V

1.2 Temp´erature dans les fluides

La temp´erature absolue est par d´efinition une mesure de l"agitation thermique. L"´energie cin´etique 12 mv2. On pose par d´efinition que la temp´erature est la mesure de l"´energie cin´etique moyenne :12 mv2=32 kBT-1.2-

Premier Principe

avec la constante de Boltzmann : k

B= 1.38 10-23JK-1

Il s"agit plus g´en´eralement de ce que l"on appelle"l"´equipartition de l"´energie". En effet,

nous venons de parler du mouvement de translation, mais on peut ˆetre plus g´en´eral et ´etudier

la rotation autour de diff´erents axes de rotation et la vibration de la particule. En fait, `a chaque

mouvement de la particule est associ´e 12 kBT. Dans le cas de la particule qui se d´eplace en translation, `a chaque direction de vitessevx, v yetvzest associ´ee12 kBT. Ce qui donne bien en tout32 kBT. Si la particule est diatomique,

et qu"elle tourne sur elle mˆeme, chaque axe de rotation a une ´energie cin´etiqueJω2. Il lui est

associ´e donc 12 kBTpar rotation, soit doncE=52 kBTDe plus, des vibrations internes peuvent intervenir, ce qui donne encore une ´energie quadratique et donc 2 12 kBTpar vibration (nous en reparlerons pour les solides).

Nous constatons que l"´energie interne ne d´epend que de la temp´erature, elle ne d´epend pas

du volume. Dans un gaz r´eel, il y a des interactions entre les mol´ecules et donc donc la distance

entre elles intervient; donc le volume du gaz va intervenir dans l"expression de l"´energie.

1.3 Loi de Boyle Mariotte

Expression de la pression s"obtient compte tenu de la d´efinition de la temp´erature, d"o`u pV=NkBT Si on compte les particules avec des moles, on aNA= 6.02 1023le nombre d"Avogadro d"o`u N AkB=R= 8.317J/mol/Ket sinmolest le nombre de moles en jeu (nmolNA=N) : pV=nmolRT En introduisant la densit´eρ=Nm/Von ´ecrit aussip=ρ(kB/m)T, on poser= (kB/m)

la valeur de la "constante des gaz parfaits sp´ecifique" dans le cas de l"air, qui est un m´elange

d"Azote (80 % de masse 32 g/mol) et d"Oxyg`ene (20% de masse 28 g/mol) de masse molaire elle vaut 28.96 g/mol. doncr=NAkB/(.028964) = 287. On retiendra que pour l"air r= 287J/kg/K (pour leCO2r=188,9; pour le propaner=189; pourH2r=4124). Pour un "gaz parfait", on ´ecrira maintenant la Loi de Boyle Mariotte sous la forme : p=ρrT,pour l"airr= 287J/kg/K.-1.3-

Premier Principe

Ce qu"il y a d"amusant dans ces jeux de notations c"est que l"on passe de diff´erents points de vue suivant les notations adopt´ees. 1°) on a le point de vue des atomes aveckBla constante de Boltzmann, 2°) puis on passe `a un point de vue plus global avec la constanteRpuisque l"on est

pass´e `a la mole d"atomes. 3°) on passe au point de vue pratique avecrpuisque l"on utilise l`a les

unit´es de tous les jours.

1.4 Chaleur sp´ecifique d"un fluide

Par d´efinition c"est la d´eriv´ee de l"´energie interne par rapport `a la temp´erature, cela permet de

calculer l"accroissement d"´energie interne pour chaque ´el´evation de temp´erature. Cette quantit´e

estfondamentalepour la suite. La capacit´e calorifique `a volume constant est par d´efinition :C

V=?∂E∂T

V.On d´efinira par suite une autre fonction thermodynamique appel´ee enthalpie et telle

H=E+PV.

La capacit´e calorifique `a pression constants est : C

P=?∂H∂T

P. Pour le gaz monoatomique, comme l"´energie totale estE=32 nmolRT C V=32 nmolR. pour un gaz diatomiqueE=52 nmolRTdoncCV=52 nmolR. Pour le gaz monoatomique, comme l"enthaphie totale est

E+PV=32

nmolRT+nmolRTsoit donc pour la capacit´e calorifique : C P=52 nmolR.

Pour un gaz diatomiqueCP=72

nmolR. On noteγ=Cp/Cv, il passe de pour l"airγ= 1.4. Pour un gaz parfait on voit que l"on a a C p-CV=nmolR, etCV=nmolRγ-1etCP=γnmolRγ-1-1.4-

Premier Principe

1.5 Cas des solides

1.5.1 Mod´elisation du solide

Un solide est un assemblage d"atomes dispos´es assez r´eguli`erement. Les atomes sont fix´es les

uns par rapport aux autres et ne peuvent que faiblement bouger contrairement au cas du gaz. Ce faible mouvement est une vibration autour de la position d"´equilibre, soit pour l"axe desx: m2 (x2) +k2 (x2)

et idem pour les autres axes. L"´energie par axe, en suivant le th´eor`eme d"´equipartition est donc

22
(kBT) et donc (kBT).

1.5.2 Chaleur sp´ecifique

L"´energie totale est donc :

E= 3nmolRT

La capacit´e calorifique

C

V=?∂E∂T

V soit C

V= 3nmolR

qui est environ 25J/mole/K. Dans le cas des solidesCpetCvont `a peu pr`es la mˆeme valeur.

1.6 Chaleur sp´ecifique : Expression massique

Les quantit´es que nous avons introduites sont pour l"instant globales. On a un volumeV,

qui contient une ´energieEr´epartie entreNparticules tr`es petites, entre chaque particule, il y

a du vide. Mais par la suite, on va travailler sur des quantit´es plus locales. Notre cadre est celui

de la m´ecanique des "milieux continus". Un milieu continu est par d´efinition "continu", c"est `a

dire qu"il n"y a pas de trous ou de vides dedans. On dit continu par opposition `a "discret" qui

est le cas que l"on a ´etudi´e jusqu"`a pr´esent : on a des atomes ponctuels s´epar´es par du vide. Le

milieu est dit "continu" lorsqu"il est ´etudi´e `a une ´echelle tr`es sup´erieure `a celle des variations

discr`etes dues au caract`ere corpusculaire de la mati`ere. Ces variations rapides sont liss´ees (une

des ´echelles fondamentales pour un gaz est le libre parcours moyen des mol´ecules, c"est `a dire

la distance moyenne parcourue entre deux chocs, nous en reparlerons plus loin). On passe donc d"une somme discr`ete Σ i`a une int´egrale continue?. Les quantit´es par unit´e de masse : E=?

ρedv,avecV=?

dvet avecM=?

ρdv.-1.5-

Premier Principe

Les capacit´es sont aussi d´efinies par unit´e de masse, donc C V=? ρc vdvetCP=? ρc pdv. CommenmolR=NkB, on posekb/m=r(avecmmasse moyenne d"un atome d"un atome d"air!), dans le cas de l"airr= 287 : c v= 715J/kg/Ketcp= 1000J/kg/K. Le cas d"un solide est particuli`erement simple,cvetcpsont confondus. On ´etudie un fluide dans l"approximation incompressible c"est lecpqui est important. Pour les liquides, les effets de la pression ´etant faibles, on a de mˆemecpetcvproches.-1.6-

Premier Principe

Valeurs decp

On a vu qu"il y a une relation explicite entre la capacit´e calorifique et la constante des gaz

parfaits. Mais pour les autres corps, la loi n"est pas ´evidente. Des mesures exp´erimentales per-

mettent d"obtenir les capacit´es calorifiques en fonction de la temp´erature, ici `a 300K corpscpρ

J/kg/K kg/m

3

Alu 903 2702

brique 835 1900

Acier 480 8000

Fer 447 7870

cuivre 380 8933 glace 2.0 920 chˆene 1.3 720corpscp10-3ρ

J/kg/K kg/m3

air (250 K) 1.006 1.39 air (300K) 1.007 1.16 NH

3(300K) 2.158 0.69

He(300K) 5.193 0.16

O

2(300K) 0.92 1.28

H

2-Ovap(380K) 2.06 0.58

Retenons la valeur decpde l"eau qui correspond `a la d´efinition de la calorie. Rappelons nous

que l"usage courant par de calorie (1cal= 4.18J), alors qu"il s"agit de kilo calories, appel´ees des

fois grandes calories (1Cal= 4180J). corpscp10-3ρ

J/kg/K kg/m3

eau 4.18 1000 fr´eon 0.97 1.3 huiles moteur 1.9 800

On ´ecrira que l"´energie interneeet l"enthalpiehpar unit´e de masse sont pour un gaz parfait

e=cvT,eth=cpTaveccp/cv=γ, cp=γrγ-1, cv=rγ-1.

On ´ecrira en g´en´eral, pour tout corps que la variation d"´energie internedeet la variation

d"enthalpiedhpar unit´e de masse sont (par d´efinition des capacit´e calorifiques connues et ta-

bul´ees) : de=cv(T)dT,etdh=cp(T)dT.-1.7-

Premier et Second Principes

2 Premier Principe

2.1 Energie Interne

On a d´efini dans ce premier chapitre l"´energie interne du gaz parfait `a l"´equilibre dans un

enceinte, cependant pour des syst`emes plus compliqu´es nous n"avons pas acc`es `a la connais-

sance exacte de l"expression de cette ´energie. Mais on peut facilement avoir acc`es aux variations

d"´energie du corps ´etudi´e. Ces variations d"´energie se font par le travail que l"on fournit `a ce

corps et par la chaleur que l"on lui fournit.état 1état 2Fig.2 - Transformations diff´erentes mais menant du mˆeme ´etat initial au mˆeme ´etat final.

On suppose donc que tout corps a une´energie internenot´eeE. Cette ´energieEest une

fonction d"´etat car ne d´ependant que de l"´etat du syst`eme et pas de son histoire. On exprime

E(V,T) en fonction des variablesTetV. Ces deux derni`eres sont appel´ees variables d"´etat (elles

sont reli´ees par la loi d"´etat). Le choix deTetVest li´e `a l"´etude des gaz, pour un autre syst`eme,

on gardeTmais on choisit une autre variable queV. L"objet d"´etude, par exemple du gaz dans

un piston est entour´e de "l"ext´erieur". C"est de l"ext´erieur que des manipulations vont se faire

sur cet objet.

Le premier principe s"´enonce :

La variation d"´energie interne du syst`eme entre deux ´etats d"´equilibre, l"´etat initial et l"´etat final,

est ´egale `a la somme des travaux des forces ext´erieures appliqu´ees et des quantit´es de chaleurs

re¸cues du milieu ext´erieur. On ´ecrit la variation d"´energie lors du passage de l"´etat 1 `a 2 : E

2-E1=W1→2+Q1→2

C"est un bilan ´energ´etique : "final" moins "initial" ´egale "ce qui varie". On compte ce qui

rentre, ce qui sort et on fait le bilan. Il faut donc faire attention aux signes. Ainsi, siW >0,

l"ext´erieur a fourni du travail, siQ <0, c"est l"ext´erieur qui re¸coit de la chaleur.-1.8-

Premier et Second Principes

- Remarquons que si on fait un cycle, l"´etat final et initial sont les mˆemes, et le travail plus

la chaleur sont globalement nuls. C"est ce que l"on appelle l"´equivalence entre le travail et la chaleur.

- Un syst`eme est ditisol´es"il n"´echange rien avec l"ext´erieur,W= 0 etQ= 0; son ´energie

interne est donc constante.

- Parfois, l"´energie interne est not´eeU, mais en M´ecanique, on utilise l"´energie interne par

unit´e de masse, que l"on notee, la d´efinition de l"´energie est l"int´egrale sur tout le volume

consid´er´e de l"´energie par unit´e de masse : E=?

V olume

ρedv.

- Si on se donne un syst`eme qui ne re¸coit ni ne fournit aucune chaleurQ= 0, mais que ce syst`eme fournit du travail,W <0, alors l"´energie interne diminue. Au bout d"un certain

temps, toute l"´energie interne est ´epuis´ee. Le travail s"arrˆete. Le premier principe s"oppose

donc au mouvement perp´etuel.

Si on consid`ere une petite transformation on ´ecrit :dE=dW+dQ.Il est parfois d"usage de remplacer le symboledQparδQpour montrer la certaine incertitude

sur la forme exacte des travaux. On consultera l"annexe de ce chapitre pour avoir un compl´ement d"information important quant au premier principe pour les milieux continus.-1.9-

Premier et Second Principes

2.2 Exemple de travaux

Dans le cas g´en´eral, le travail ´el´ementaire re¸cu par le syst`eme (sous l"action d"une force

exerc´ee par l"ext´erieur) est dW=-→Fext·d-→? , mais, si on examine la cas d"un gaz dans une enceinte, la force pressante exerc´ee par le milieu ext´erieur sur l"´el´ement d"airedSest d -→f=-PextdS-→n.

Le travail ´el´ementaire est donc :-→

ndSPP extFig.3 - Un syst`eme soumis `a une force ext´erieure de pressionPext. dW=-PextdS-→n·d-→?=-PextdV

Exemples :

•Si on comprime un piston du volumeV1au volumeV2en appliquant une pression ext´erieure constante, le travail est W

1→2=-Pext(V2-V1).

•Si on comprime un piston du volumeV1au volumeV2en appliquant une pression ext´erieure

qui ´equilibre toujours la pression int´erieure et en imposant une temp´erature toujours constante

et uniforme (T1=T2), le travail ´el´ementaire estdW=-PdVavecP=nmolRT/V, donc le travail infinit´esimal estdW=-nmolRT1dVV W

1→2=-nmolRT1Log(V2/V1).

•Comprimons cette fois un gaz parfait en supposant qu"il n"y a aucun ´echange de chaleur avec l"ext´erieur. On sait que pour le gaz parfait monoatomiqueE= (3/2)nmolRT, doncdE=-1.10-

Premier et Second Principes

dQ+dWdevient (3/2)nmolRdT= 0-nmolRTdV/V, soit (3/2)dT/T=-dV/V, il y a donc une relation entreV etTqui est (TT

1)3/2= (V1V

), ou, puisque l"on a toujours la loi des gaz parfaits, (PVP

1V1)3/2= (V1V

c.a.d.PV5/3=P1V5/3

1. On peut enfin calculer le travail,

dW=-PdV=-P1V5/3

1V-5/3dV,soitW1→2=23

P1V5/3

1(V-2/3

2-V-2/3

1), donc; W

1→2=23

(P2V2-P1V1),avecP2=P1(V1/V2)5/3.

2.3 Chaleur ´echang´ee

On d´efinit la capacit´e calorifique `a volume constant par C v=?∂E∂T v On ne connaˆıt pasa priorila quantit´e de chaleur, on note pour une quantit´e de chaleur

´echang´ee :

dQ=CvdT+ldVoudQ=CpdT+hdPoudQ=ldV+μdP. La variation d"´energie d"apr`es le premier principe est : dE=CvdT+ (l-P)dV

Dans le cas du gaz parfait, l"´energie interne ne d´epend bien que de la temp´erature, et donc

C vdT=dQ-PdVdoncdQ=CvdT+PdV On d´efinit l"enthalpieH=E+PV, on a ainsidE=dH-PdV-V dP=dQ-PdVdonc dH=dQ+V dP On d´efinit la capacit´e calorifique `a pression constante par C p=?∂H∂T p Dans le cas du gaz parfait, l"enthalpie ne d´epend bien que de la temp´erature, et donc C pdT=dQ+V dPdoncdQ=CpdT-V dP-1.11-

Premier et Second Principes

Cas important du gaz parfait

Pour la gaz parfait, on en d´eduit alors puisquedE=dH-d(nmolRT) soitCp-Cv=nmolR, il est convenu de poser

γ=CpC

v d"o`u : C v=nmolRγ-1etCp=γnmolRγ-1. avecγ= 1.4 dans le cas de l"air.-1.12-

Premier et Second Principes

3 Second Principe

On introduit une nouvelle fonction d"´etat thermodynamique : l"entropie, not´eeS. Cette fonction est li´ee au d´esordre mol´eculaire.

Par d´efinition deSon a :

dS=dET +PT dV.

Nous avons d´ej`a ´evoqu´e des transformations quasistatiques : ce sont des transformations que

l"on peut assimiler `a une succession d"´equilibres. Une transformation quasistatique est r´eversible

si on peut la d´ecrire dans un sens ou d"en l"autre en changeant le sens de la cause qui cr´ee la

transformation. Si on pr´ef`ere g´en´eraliser `a d"autres cas que les gaz comprim´es le termePdV/T

est l"oppos´e du travail r´eversible :dS=dET +-dWrevT .C"est bien le travail r´eversible qui intervient dans la d´efinition de l"entropie.

3.1 Quantit´e de chaleur re¸cue dans le cas d"une transformation r´eversible

Par d´efinition de l"entropiedS=dET

+-dWrevT , et par le premier principedE=dQ+dW,

donc si le travail est r´eversible, on en d´eduit l"´echange de chaleur r´eversible :dQ=TdS. On

´ecrit donc souvent :

dS=dQrevT Si la transformation est adiabatique, on adQ= 0, soit aussidS= 0. D"o`u 0 =CVdT/T+PdV/T, or on a toujours la loi des gaz parfaits,PV=nmolRTd"o`u 0 =CVdT/T+nmolRdV/V, mais on a vu queCV=nmolR/(γ-1), donc une transformation adiabatique (et isentropique) est telle quedTT =-(γ-1)dVV ou aussi puisquedP/P+dV/V=dT/T, une transformation adiabatique (et isentropique) est telle quedPP +γdVV = 0. Lors d"une transformation adiabatique r´eversible PV

γetTVγ-1sont constantes.-1.13-

Premier et Second Principes

3.2 travail

Calculons le travail lorsque la transformation d"un ´etat 1 `a 2 est adiabatique, doncPVγ= P

1Vγ

1le travail est donc

dW=-PdV=-P1Vγ

1V-γdV

d"o`uW1-2=-P1Vγ

1(V-γ+1

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